J. Plasma Fusion Res. Vol.92, No.4 (2016)２９７‐３０３

講座 はじめてみよう！高エネルギー密度プラズマ計測

５．レーザー宇宙プラズマ計測
5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics
森田太智
MORITA Taichi
九州大学大学院総合理工学研究院（原稿受付：２０１５年１２月２８日）

高出力レーザー生成プラズマを用いて宇宙の高エネルギー現象を実験室に再現し詳細に計測することで，様々なプラズマ現象を実験的に研究する手法をレーザー宇宙研究といい，近年広がりつつある宇宙・プラズマ研
究手法の一つです．ここで対象とするプラズマはその速度が数百から数千km/sと比較的大きく，空間スケールはサブミリメートルから数センチメートル程度とレーザー生成プラズマとしては比較的大きいことが特徴です．また宇宙では無衝突なプラズマを考えることが多いため，ここで対象とするプラズマ密度は，例えば慣性核融合研
究などと比べて何桁も小さくなります．このようなプラズマについて，光学計測やプローブ計測を用いた温度・密度等の計測手法や，プラズマ中における電磁場構造を可視化するための粒子ビーム計測手法（プロトンバックライト法）について述べるとともに，レーザー宇宙プラズマへの応用例を紹介します．
Keywords:
laser astrophysics, plasma diagnostics, high-power laser

５．
１ レーザー宇宙プラズマ研究

ラズマを用いた研究手法，計測手法の応用について紹介し核融合研究に用いられるような数キロジュール以上の出ます．

力エネルギーをもつ大型レーザーを用いることで，例えば

５．
２ プラズマ計測

超新星残骸で観測されるようなおよそ 1000 km/s にもなる高速プラズマ流を生成し，そのプラズマを用いた宇宙の高

ここではレーザー宇宙プラズマ実験でよく用いられるプ

エネルギー現象を模擬できる可能性があることは以前からラズマ計測について説明します．電子密度や密度変化を計示唆されていました［１，２］．実験室プラズマを用いる利点

測するためのレーザー干渉法，プラズマ中の電子の熱制動としては，多くのプラズマ計測手法を用いて天体の観測で放射による発光（自発光）計測，局所的な温度・密度等計は難しい，プラズマパラメータ測定とプラズマ構造形成の測が可能なレーザートムソン散乱法，さらにプラズマ中の可視化を同時に行うことができる点が挙げられます．宇宙

非接触な電磁場計測手法として高エネルギー陽子ビームをにおけるプラズマは希薄で高温なため粒子間の衝突がほと用いたバックライト法（プロトンバックライト法）についんど無い無衝突プラズマであることが多く，プラズマ中でて，それぞれの計測手法，原理を簡単に説明します．

は粒子と場の相互作用を理解する必要があります．した５．
２．
１ 密度計測がって実験室で類似した現象を研究するには，（１）非常に電子密度はプラズマの特徴を知る上で最も重要なパラ

高速なプラズマ流を生成しプラズマ同士，またはプラズマメータの１つですが，その電子密度の計測によく用いられと固体やガスと高速で相互作用させることで無衝突に近いる手法として干渉計測があります．干渉計測は，プラズマ状態を作り，（２）プラ ズ マ の 温 度・密 度・速 度 等 のパラだけでなくガス流の非接触計測としても利用され，重力波メータを正確に測定すると同時に（３）
無衝突プラズマに特検出などの基礎研究のための大型干渉計も建設されていま徴的な電磁場を計測する必要があります．

す．またその手法は一眼レフカメラのオートフォーカスな高速プラズマ流の計測のためには数 ns 程度の時間分解どにも応用されています．

能と，レーザー生成プラズマは典型的に数ｍｍ程度の空間

ここではレーザーを用いた干渉計測の手法について説明

スケールであるため，数 μｍから数百 μｍの空間分解能でします．干渉法ではレーザー光がプラズマ内を通るときのプラズマのパラメータや電磁場構造を計測する必要があり位相変化と真空中を通るときの位相変化の違いを計測しまます．本講座では，まずレーザー宇宙研究でよく用いられす．干渉計には色々な手法がありますが，図１（a）と１（b）る計測手法を説明し，宇宙プラズマや実験室プラズマで普に示したのはMach-Zehnder干渉計，Michelson干渉計と呼遍的に存在する無衝突衝撃波を例として，レーザー生成プばれます．どちらも入射レーザーを２つに分離し，計測しFaculty of Engineering Science Kyushu University, Kasuga, FUKUOKA 818-0135, Japanauthor’s e-mail: morita@aees.kyushu-u.ac.jp

２９７!2016 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

たいプラズマを通った光と真空中を通る光を重ねること##%% !4"'#! ( #0(' !

で，２つの位相差を計測します．また図２，３に示したのは Nomarski 干渉計と呼ばれ，計測したいプラズマより十0*&1)3'11)1.
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##0(' 4%1!4

分大きなビーム径のレーザーをプラズマに入射し，その後プリズムを用いて分離したビーム同士を偏光子を用いて干（２）渉させる手法です．Nomarski 型ではプリズムを置く距離

この被積分項である電子密度 0*は，Abel 逆変換を用いる%と計測点までの距離 &のみで干渉縞の間隔が決まり，干ことで渉計を比較的容易に調整できますが，前の２つに比べて視%0'#0*&
1'# ( #&( 1野を広くとれないという弱点があります．
ここで簡単に干渉法による位相計測から密度を求める方"'' ")&)4.
)4 4#!1#%（３）

法を説明しておきます．プラズマは電子・イオン・中性粒となり，位相差の空間分布から電子密度の空間分布を求め子の混合気体と考えられますが，電離した気体中では光のることができます．

屈折はほぼ電子によるものと考えて良く，その屈折率 $５．
２．
２ プラズマ自発光

は電子密度 0*および入射レーザーに対する臨界密度 0(をプラズマの自発光を計測することでその構造のイメージ用いて $#("!0*!
0(と表せます．プラズマを通るビームングや，温度や密度，伝搬速度等を求めることができます．と真空中を通るビームの位相差 "，'は，プラズマの厚み .

光学的に厚い，つまり光の平均自由行程がプラズマのス

レーザー周波数 (を用いて，ケールに対して十分小さい場合，自発光は黒体放射とみなすことができますので，輝度温度 !'#!*となります．一

"'#&
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方，宇宙プラズマや比較的密度の低い実験室プラズマでは，光学的に薄く !*$!'となり，!*は熱制動放射として(0(!"').
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*)
0('#

電子密度と電子温度の関数で表されます．レーザー宇宙プ
ラズマ実験ではおもに光学的に薄い無衝突プラズマを扱う
ため，ここでは熱制動放射について考えることとします．

（１）

Maxwell 分布に従う熱的運動を行う電子が単位体積，単位となります．ここで 'は真空中の光速，0*は 0(に比べて十時間あたりに放射する熱制動放射エネルギーは以下のよう分小さいと仮定しました．式（１）は電子密度と位相差の関に表されます［３］．

係を示しており，位相差を計測することで，電子の面密度))#%#を求めることができます．さらに，プラズマが軸対称に生成される場合は，面密度ではなく各空間での密度を見積も#ることができます．この場合，位相差と密度の関係は図４の座標を用いて以下のように表されます．

!*')#&)")2)%$#(%0(0," "*-, ! +% *!
"（４）
$ $!
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/#
&$$
(/'$#
$ &!*!

図１ （a）
Mach-Zehnder 干渉計と（b）
Michelson 干渉計の配置
例．BS と MR はビームスプリッターとミラーを表す．
図３

図２

Nomarski 干渉計の配置図．WP はある分離角で互いに直交する偏光の２つのビームに分離するウォラストンプリズ
ム，PL は偏光板を示す．

図４

２９８

Nomarski 干渉計の設置例．

軸対称なプラズマが生成された場合の断面と，計測用レーザーの入射方向（l 軸）．

Lecture Note&

5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics#))%().,$!
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T. Morita!
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つまり，ある波長における放射エネルギーは電子温度と電子密度の関数になります．したがって，計測器の絶対感度（６）（入力光のエネルギーと出力カウントの関係）を較正するとなります．ここで %)，%+は，それぞれ電子，イオンの電ことで，密度・温度の情報を得ることができます．しかし

気感受率，&#""%)"& %+，))は電子密度，#+，)+はイオ式（５）からわかるように，電子密度に強く依存するためプンの平均価数と数密度を示します．式（６）の第１項は電子ラズマ自発光から温度を見積もるのは一般的には難しく，項，第２項はイオン項です．協同散乱の場合，イオン項と多くの場合発光輝度は電子密度分布を示すことになります．

電子項はそれぞれイオン音波周波数（+%+'(）および電子実験ではプラズマ自発光をナノ秒程度のゲート幅で計測

プラズマ周波数（+%+,)）に共鳴周波数があり，ともにダ可能な Intensified Charge Coupled Device（ICCD）カメラ

ブルピークを持つスペクトル形状となります．特にイオンを用 い て 時 間 分 解 し た イ メ ー ジ［Gated Optical Imager

項では共鳴周波数（GOI）］またはストリークカメラを用いてプラズマの時間#")"$"*+%+'(%'#""'#'&(( (*'

発展［Streaked Optical Pyrometry（SOP）］を得ることになります．特に SOP は，プラズマの伝搬速度を見積もるの（７）に利用できます．ストリークカメラとは，短時間の現象のから電子温度，およびイオン温度を求めることができ，ま時間発展を計測する装置であり，スリット，光電面，掃引た電子項からは電子密度や電子温度を得ることができます．

部，蛍光面，および CCD カメラから成ります．前面のスリットを通った空間的に１次元の像は，光電面で電子に変５．
２．
４ 電磁場計測

換され，高速に時間変化する電位差によって掃引され，蛍

５．
２．
４．
１ プロトンバックライト計測

光面で光信号に再変換されます．つまり１次元的な像の時パルス幅が１００ピコ秒程度以下の高強度レーザーを薄膜間発展を得ることができます．プラズマの自発光をストに照射することで，薄膜表面に付着した水分子等に含まれリークカメラで計測することで，ns 以下の短時間の現象でる電離した陽子を薄膜表面から垂直方向に加速することがも時間・空間分解してその発展を計測できます．

できます．これは，薄膜表面から加速された電子と薄膜表

５．
２．
３ 温度計測面の間に生成される強電場によって陽子が加速される現象

ここでは温度の計測としてよく用いられるレーザートムで，Target Normal Sheath Acceleration（TNSA）と呼ばれソン散乱計測について説明します．レーザートムソン散乱ます．ここで加速される陽子は数 MeV から数十 MeV のエ法とは，プラズマにレーザーを照射し，プラズマ中の電子ネルギーを持ち，プラズマ中を通過すると，プラズマ中のによるトムソン散乱光を分光することで，そのスペクトル電磁場によってその速度方向が変化します．この陽子ビーを計測する手法です．散乱スペクトルはプラズマ状態を強ムを Radiochromic Film（RCF）等で計測すると，電磁場のく反映し，電子温度やイオン温度，電子密度，ドリフト速影響を受けた陽子ビームのイメージ計測ができます．得ら度等を局所的に測定することができます．散乱断面積は電れた陽子の空間分布からプラズマ中にある電場または磁場子のランダムな運動による部分（*)：電子項）と，イオン構造を逆算して求める手法が最近用いられています［５］．に追随する電子からの散乱（**：イオン項）に分けられ，図５にその計測配置の例を示します．ここでは金薄膜に*#*)"**となります．

レーザーを照射することで陽子ビームを生成し，また別のデバイ長'&よりも大きなスケールを計測する場合，プラ高出力レーザーで生成したプラズマ内の電磁場構造を計測

ズマ中で協同的な運動をする電子による散乱を計測するこしています．計測には RCF を用いていますが，何層にも重とになり，この場合を協同散乱といいます．一方，デバイ長よりも小さい空間スケールを計測する場合は，非協同散乱となり，電子の熱的な運動を直接見ることになります．
（!!，!-は入射レーザーおここで +#+-!+!，!#!-!!!
よび散乱光の波数ベクトル，+!，+-は そ れ ぞ れ の周波数）とし，散乱パラメータ $#""''& を定義すると，$#"の場合は協同散乱，$$"の場合は非協同散乱となります．
一般にレーザー生成プラズマを可視レーザーを用いて計測する場合，$#"となり，協同散乱となる場合が多くなります．
散乱スペクトル形状は形状因子 !'!!
+(で表され［４］，図５２９９

プロトンバックライト計測の配置例．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

ねて計測することで，陽子の透過距離から，各層の RCFに CH 薄膜を設置し，#!0 mm，"!2.5 mm の位置を高出力で計測した陽子のエネルギーを知ることができます．陽子

レーザーで照射しています．実験で用いたレーザーは上海

エネルギーの違いから，プラズマ中の電磁場構造を逆算す光机所の神光 II レーザー（中国）という大型 レ ー ザ ーることで電磁場を求めます．

で，出力エネルギーはおよそ 1 kJ，パルス幅 1 ns，波長は351 nm です．

５．
３ レーザー宇宙プラズマ実験への応用例

空間上の位相変化を計算し，軸対称なプラズマが生成さ

５．
３．
１ 実験配置れていると仮定すると，５．
２．
１節で説明したように，電子密図６（a）‐６（c）に示したのは，レーザー宇宙プラズマ実験度を見積もることができます．図８は図７（b）の #!3 mmで用いるプラズマ生成用のレーザー照射ターゲットの配置付近の電子密度分布を示します．#!3.2 mm で密度が急激

図の一例です．超新星残骸や太陽系，地球近傍等，宇宙でに上昇しおよそ４倍になっていて，左側が衝撃波の上流，普遍的に観測されている無衝突衝撃波の研究のため，実験右側が下流に対応することがわかります．このように軸対室に高速なプラズマ流を生成しています．レーザー生成プ

称に近い密度構造がある場合，干渉計測では，プラズマのラズマを相互作用させるため，図のように２枚の薄膜をお全体的な構造に加え，局所的な密度を見積もることができ

よそ 4.6 mm 間隔で並べたターゲットを用いて，２枚のうます．しかし計測可能な密度領域はそれほど大きくなく，ちの片側にレーザーで照射し，もう一方はレーザー生成高計測レーザー波長と光学計測配置に依存します．密度が高温プラズマからの輻射によりプラズマ化させることで，対く屈折率が大きすぎる場合はレーザーが計測できず，図７

向するプラズマ流を生成しています．さらに計測手段とし（b）で干渉縞の無い領域（レーザー照射面やターゲット薄て，ターゲットに対して斜め方向からトムソン散乱計測の膜付近）のようになり，解析不能となります．また密度がための入射レーザー（TS probe），ターゲット真横から干低い場合は，位相変化が小さいことから解析が難しくなり渉 計 測 の た め ビ ー ム 径 を 拡 大 し た レ ー ザ ー（Opticalます．この実験で用いた計測レーザー波長 532 nm，視線方probe）を照射し，さらに干渉計測と同じ方向から，プラズ向のプラズマサイズ〜5 mm 程度では，計測可能な密度はマ自発光による SOP 計測を行いました．

およそ 1017−19 cm−3 程度となります．したがって，さらに

５．
３．
２ 無衝突衝撃波の密度計測

低密度を計測するには長波長が必要であり，高密度では，衝撃波が生成されると，衝撃波の上流では超音速であっ屈折した光を計測するためにレンズを近距離に設置したりた流れが下流では亜音速となり，下流領域は圧縮され，最短波長を用いるなど，計測対象に応じた設定が必要となり大で４倍程度の大きな密度変化が生じます．図７は，対向ます．

プラズマ中において生成された衝撃波の干渉計測結果で

５．
３．
３ 自発光によるプラズマの時間発展計測

す．図７（a）は真空中での計測であり，プラズマが無いため

図９は，レーザー照射によって，対向プラズマが生成さ干渉縞は空間上すべての場所でほぼ同じ方向を向いていまれている様子を示す SOP 計測の結果です．#!!，!!!ですが，プラズマが生成されると位相変化が生じるため，図７（b）のように干渉縞が曲がります．ここで示した干渉像はレーザー照射から 9 ns 後の計測結果になります．この
図では，#!3 mm 付近で干渉縞が急激に変化していることがわかります．この実験では，#!0 mm および #!4.6 mm

図６ （a）
トムソン散乱計測のためのレーザー照射ターゲット，プラズマ生成用レーザー（HIPER laser），計測用レーザー（TS probe），の配置例と（b）
横からおよび（c）
上から見た
図．（d）
計測用レーザーの拡大図．空間精度は，奥行き方向に 300 μm，上下方向に 50 μm 程度であることを示す．Reprinted with permission from［６］
．Copyright 2013，AIP
Publishing LLC.

３００

図７

干渉計測による結果．（a）
プラズマが無い場合と（b）
プラズ
マ生成後の干渉像を 示 す．（b）
は z = 0 mm，x = 2.5 mmの位置に高出力レーザーを集光した後，9 ns 経過後のデータである［７］．

図８

図７（b）
で計測された衝撃波周辺の z 軸に沿った密度分布．

Lecture Note

図９5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics

T. Morita

図１０ （a）
窒素ガスによるレイリー散乱スペクトルと（b）
トムソン散乱のイオン項スペクト ル の 計 測 結 果．Reprinted withpermission from［６］． Copyright 2013, AIP Publishing
LLC．

図６の z 軸にストリークカメラのスリットを合わせ，２枚の薄膜間に伝搬するプラズマの自発光を計測するSOPの結果．の散乱断面積比は既知であるため，それぞれのスペクトルレーザーが薄膜ターゲットに照射され，プラズマが生成さ強度を比較することで，電子密度を求めることができまれます．また，$!4.6 mm に置いたもう一枚の薄膜からもす．

プラズマが生成され，逆向きに伝搬している様子がわかり

図１１（a），１１（b）はそれぞれ図１０（b）で示した場所 P1 およびます．ここでプラズマ生成に用いたレーザーは大阪大学

P2 におけるスペクトルと，P1 および P2 におけるスペクトル

レーザーエネルギー学研究センターの激光 XII 号で，合計と，図１０（a）の広がりをガウス関数で評価し，式（６）の畳み

およそ 360 J，パルス幅 0.5 ns，波長 351 nm の高出力レー込み積分関数でフィッティングした結果（Best fit），およザーです．この図からわかるように，レーザーを照射したびそのときの式（６）（Theoretical Func.）をプロットしたも直後から非常に高速なプラズマが噴出し，その速度はおよのです．この図から得られた電子・イオン温度，ドリフト速

そ 670 km/s とわかります．また 15 ns 後から右方向に伝搬度は上流で，!"!24 eV，!#!20 eV，"!!89 km/s，下流でする密度構造が $!2 mm あたりに観測され，これが前節で，衝撃波!"!100 eV，!#!71 eV，"!!18 km/s となり［６］述べた衝撃波であると考えられます．このように SOP を用下流において明らかにプラズマが加熱されていることを示いることで，プラズマ生成やプラズマ中の構造形成の時間しています．

発展を知ることができます．

５．
３．
５ プロトンバックライトによる衝撃波の計測

５．
３．
４ レーザートムソン散乱による衝撃波計測

最後に，強い電場を伴う静電無衝突衝撃波の生成とその衝撃波は，その上流・下流において，密度や温度，速度プロトンバックライト計測結果について述べます．５．
１節の変化を伴います．したがって，衝撃波の上流，下流におで述べたように，無衝突衝撃波は，粒子同士の衝突がほといて上記のパラメータを局所的に計測することは，衝撃波んど無い無衝突なプラズマ中で生成されるため，粒子と電の実験研究において非常に重要となります．レーザートム

磁場の相互作用が重要となります．この場合，超音速流をソン散乱法は，プラズマ中にレーザーを集光して，電子に散逸するのに十分な電磁場が必要です．ここでは電場が散よる散乱光を計測するため，レーザー集光径程度の空間分逸に寄与する静電衝撃波を考えます．静電衝撃波では，ほ解能を持つほぼ局所的な計測になります［図６（d）参照］．

ぼ１次元的な電場構造が衝撃波の上流−下流の遷移領域に実際に行った計測配置は図６に示した通りです．ターゲッ生成されていると考えられます．

トに対して斜めから計測用レーザーを集光照射し，レーザーに沿った空間位置に於けるスペクトルを示したのが図１０（b）です．縦軸はレーザーに沿った空間を表し，その座標を図６に示した #，$を用いて表しています．横軸は散乱光の波長を示します．図１０（a）
は，プラズマではなく，中性の窒素ガスからのレイリー散乱です．レイリー散乱は中性原子に束縛された電子による散乱で，弾性散乱のため波長は入射レーザーと変わりません．波長方向の広がりは分光器の分解能を示し，この波長方向の広がりを考慮して，図１０（b）のトムソン 散 乱 スペクトルを 式（６）でフィッティングすることで，電子温度・イオン温度・電離度を求めることができます．図１０（b）から明らかなように，#!−0.5 mm付近で急激にスペクトル形状が変化しています．一般的にスペクトルが広がる程高温を意味し，入射レーザー波長（532 nm）からのずれが大きいほど，流速が大きいことを

図１
１ ２点（a）
P1，（b）
P2 におけるスペクトル形状．Reprinted
with permission from［６］．Copyright 2013，AIP Publishing LLC．

示します．つまり，P1 は衝撃波の上流，P2 は下流を表していると考えられます．また，レイリー散乱とトムソン散乱
３０１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.92, No.4 April 2016

図１２ 陽子ビームによるイメージング結果．（a）
‐（d）
はそれぞれ
10 ns 後の陽子のエネルギー 4.7 MeV，7.0 MeV，8.8 MeV，10.4 MeV による結果．

図１２に示したのは，プラズマ中に生成された静電衝撃波に真横から陽子ビームを入射したときに得られた陽子分布イメージです．この衝撃波は静電衝撃波と考えられるため［８］，衝撃波近傍での上流，下流領域に平坦なポテンシャル構造を仮定し，非常に薄い（粒子の平均自由行程より短い，この場合数 μm 程度）遷移領域を考えます．陽子が高エネルギーになるほど電場による屈折が小さく，RCF 上に形

図１
３ （a）
RCF 上に生成される陽子ビームのイメージのエネルギー依存性の計算結果．（b）‐（e）
計測される陽子エネル
ギー（4.7，7.0，8.8，10.4 MeV）が RCF 上に形成する陽子の空間分布．

成される構造は小さくなると考えられます．図１３は，入射陽子ビームのエネルギーの関数として，RCF 上に作られる構造（RCF 陽子の変位量）を計算したものです．このよう能性を秘めています．に，入射エネルギーの違い，つまり実験的には多層に並べた RCF の何層目かに計測された構造の幅を比較すること謝で，プラズマ中の衝撃波の幅を見積もることが可能となり

辞ます．実際にこの手法で見積もった衝撃波の幅はおよそ

大型レーザー運転に関して，大阪大学レーザーエネル

2 μm となり，典型的な粒子間の平均自由行程〜100 μm とギー学研究センターの激光 XII 号レーザー，上海光机所の比較すると極端に短く，ここで計測した構造は無衝突衝撃

神光 II レーザー，およびローレンスリバモア国立研究所の波であることを示唆しています．

Jupiter レーザー施設の多くの技術者，研究者に感謝致します．ドイツ HDZR の高部英明 氏，大 阪 大 学 の 坂 和 洋 一

５．
４ まとめ氏，佐野孝好氏，九州大学の富田健太郎氏，国立天文台の本章で紹介したように，レーザー宇宙研究では数 mm

加藤恒彦氏，米国ローレンスリバモア国立研究所の H.-S.

程度の空間スケールの高速な流れを可視化するため，数ナPark 氏，B. Remington 氏，N.L. Kugland 氏，台湾国立中央

ノ秒程度の時間分解・数 μm から数百 μm の空間分解能で大学の蔵満康浩氏，核融合科学研究所の森高外征雄氏，英プラズマのパラメータや電磁場構造を計測する必要があり

国 Oxford 大学の G. Gergori 氏，英国 York 大学の N. Woos-ます．またレーザー宇宙研究の特色として，（１）プラズマley 氏，フランス LULI の M. Koenig 氏，フランスパリ天文のイメージング計測，（２）局所的な計測，（３）電磁場計測を台の C. Michaut 氏に感謝します．またそれ以上に多くの学すべて同時に行うことが可能で，これは宇宙での観測や衛生の助けにより，大型レーザー実験を行うことができまし星による その場 計測と比べたとき，レーザー宇宙研究のた．感謝いたします．

利点となります．ここで述べた干渉計測，自発光計測，本章で紹介した研究の一部は日本学術振興会科学研究費

レーザートムソン散乱計測，プロトンバックライトは，上補助金基盤研究（B）（２１３４０１７２，２４３４０１４１），特別研究員奨記３点を行う上で非常に有用な計測です．なお，本章では励費（１１J０６９８７），U.S. Department of Energy Contract No.

述べませんでしたが，磁場計測手法として，レーザーを用

DE-AC52-07NA27344，およびレーザーエネルギー学研究いたファラデー回転計測［９，１０］や磁気プローブによる直接センター共同利用・共同研究からの助成のもとで行われま計測等も広く利用されています［１１］．このように多くの計した．感謝いたします．

測を同時に行うことで，レーザー宇宙研究は，宇宙の観測や数値計算だけでは解釈の難しい物理現象を解明できる可
３０２

Lecture Note

5. Plasma Diagnostics in Laser Astrophysics

Press, 2011) Second Edition.
［５］N.L. Kugland et al., Rev. Sci. Instrum. 83, 101301 (2012).
［６］T. Morita et al., Phys. Plasmas 20, 092115 (2013).
［７］T. Morita et al., Phys. Plasmas 17, 122702 (2010).
［８］T. Morita et al., J. Phys.: Conf. Ser. 688, 012071 (2016).
［９］T. Pisarczyk et al., J. Soviet Laser Res. 11, 1 (1990).
［１０］M. Borghesi et al., Vehn. Phys. Rev. Let. 80, 5137 (1998).
［１１］G. Gregori et al., Nature 481, 480, (2012).

参考文献［１］B. Remington et al., Rev. Mod. Phys. 78, 755 (2006).
［２］H. Takabe et al., Plasma Phys. Controll. Fusion 50, 124057(2008).
［３］G.B. Rybicki and A.P. Lightman. Radiative Processes in Astrophysics (Wiley-VCH, 1985).
［４］J. Sheffield et al., Plasma Scattering of Electromagnetic Radiation, Theory and Measurement Techniques. (Academic!!!!!!!!!!!!!!

もりたたいち九 州 大 学 大 学 院 総 合 理 工 学 研 究 院・助教．２
０１
１年大阪大学大学院宇宙地球科学専
攻・博士（理学）．高出力レーザーを用いて無衝突衝撃波や磁気リコネクション等の宇宙プラズマ現象の模擬実験を行う一方，プラズマを用いた宇宙推進器やレーザープラズマ計測などの応用研究を進めている．

!!!!!!!!!!!!!!

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森 田 太 智T. Morita!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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